Դիտել Միջուկի ճեղքում էջի վիքիկոդը

'''Միջուկի տրոհում''', տրոհման բեկորներ կոչվող, ատոմի միջուկի երկու (հազվադեպ երեք) իրար մոտ զանգվածներով միջուկների բաժանում։ Տրոհման արդյունքում կարող են առաջանալ նաև ռեակցիայի այլ արգասիքներ՝ (հիմնականում [[Ալֆա-մասնիկներ|ալֆա–մասնիկներ]]), [[նեյտրոն]]ներ և [[Գամա ճառագայթներ|գամմա–քվանտներ]]։ Տրոհումը կարող է լինել ինքնաբերաբար ([[Սպոնտանային տրոհում|սպոնտան]]) և հարկադրաբար (այլ մասնիկների՝ հիմնականում նեյտրոնների հետ փախազդեցության արդյունքում)։ Ծանր միջուկների տրոհումը [[Էկզոթերմիկ ռեակցիա|էկզոթերմիկ պրոցես]] է, որի արդյունքում, ռեակցիայի արգասիքների կինետիկ էներգիայի ինչպես նաև ճառագայթման էներգիայի տեսքով հսկայական էներգիա է անջատվում։ Միջուկների տրոհումը էներգիայի աղբյուր է հանդիսանում [[միջուկային ռեակտորներ]]ում և [[միջուկային զենք]]ում։

== Հայտնագործման կարճ պատմություն ==
[[Պատկեր:Otto Hahn und Lise Meitner.jpg|200px|thumb|Օտտո Հանը և Լիզա Մայտները լաբորատորիայում, [[1925 թվական]]։]]
1932 թվականին, [[Ջեյմս Չադվիկ]]ի կողմից [[նեյտրոն]]ի հայտնագործումից անմիջապես հետո, սկսվեցին միջուկների հետ նրանց փոխազդեցության ուսումնասիրությունները։ Այդ նույն տարում [[Ամերիկայի Միացյալ Նահանգներ|ԱՄՆ]]–ում [[Էռնեստ Օռլանդո Լոուրենս|Էռնեստ Օռլանդոն]] գործարկեց առաջին ցիկլոտրոնը, իսկ Անգլիայում [[Ջոն Կոկֆորտ]]ը և [[Էռնեստ Ուոլտոն]]ը կառուցեցին [[Լիցքավորված մասնիկների արագացուցիչ|պրոտոնների առաջին արագացուցիչը]], որն ունակ էր ճեղքել միջուկները։ 
Հաջորդ տարիներին մի քանի գիտնականներ՝ [[Նիլս Բոր]]ը, [[Յակով Իլյիչ Ֆրենկել]]ը և [[Ջոն Ուիլեր]]ը մշակեցին կարևորագույն տեսական մոդելներ՝ [[միջուկի կաթիլային մոդել|միջուկի կաթիլային]] և [[հավաքական միջուկ|հավաքական]] մոդելները, որոնք ընդհուպ մոտեցրին նրանց տրոհման հայտնագործմանը։ [[Իրեն Կյուրի]]ն և [[Ֆրեդերիկ Ժոլիո-Կյուրի|Ֆրեդերիկ Ժոլիոն]] 1934 թվականին հայտնագործեցին, գյուտի ճանապարհին լուրջ խթան հանդիսացող, արհեստական [[ճառագայթում]]ը։ Այդ նույն ժամանակ [[Էնրիկո Ֆերմի]]ն իր աշխատակիցների հետ նեյտրոնների փնջերով ճառագայթման էին ենթարկում զանազան [[Քիմիական տարրեր|տարրեր]]։ Տարրերի մեջ ուսումնասիրվում էր նաև բնության մեջ գոյություն ունեցող ամենածանր տարր [[Ուրան (տարր)|ուրանը]]։ Իր փորձերից արած հետևություններից Ֆերմին հանգեց [[տրանսուրան տարր]]երի հայտնագործմանը և տրոհման ռեակցիայի հանելուկի բացահայտմանը, քանի որ փորձերի հետագա արդյունքները Ֆերմիի համար անհասկանալի ու անսպասելի էին։
Միայն չորս տարի անց [[կայզեր Վիլհելմի քիմիայի ինստիտուտ]]ի աշխատակիցներ [[Օտտո Հան]]ը և [[Ֆրից Շտրասման]]ը բացահայտեցին միջուկի ճեղքման ռեակցիան։ Այս գիտնականները որոշեցին ստուգել [[Փարիզ]]ում Իրեն Կյուրիի և [[Պավել Սավիչ]]ի կատարած անբացատրելի փորձերի արդյունքները<ref name='On the Nature of a Radioactive Element Joliot-Curie'>{{Cite journal |author=[[Irene Joliot-Curie]], and [[Pavel Savitch]] |year=1938 |title=On the Nature of a Radioactive Element with 3.5-Hour Half-Life Produced in the Neutron Irradiation of Uranium |journal=Comptes Rendus |volume=208 |issue=906 |pages=1643}}</ref>։ Դանդաղ նեյտրոններով ուրանի ճառագայթումից հետո գերմանացի ֆիզիկոսները անջատեցին ռադիոակտիվ տարր, որը քիմիական ռեակցիայի ժամանակ համընկավ [[բարիում]]ի հետ։ Սկզբում նրանք ենթադրեցին, որ անջատված տարրը ռադիումի իզոտոպն է, որը բարիումին քիմիապես ազգական էր, սակայն հետագա հետազոտությունները բերեցին այն եզրակացությանը, որ դա բարիումն է, և ոչ թե ավելի ծանր տարր՝ համանման հատկություններով։ Այս հիպոթեզը հրատարակվեց «Նեյտրոններով ուրանի ճառագայթման ժամանակ ալկալիական մետաղների ծագման և նրանց հատկությունների ապացուցման մասին»<ref name="Hahn">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1007/BF01488241 |автор=O. Hahn, F. Strassmann |заглавие=Über den Nachweis und das Verhalten der bei der Bestrahlung des Urans mittels Neutronen entstehenden Erdalkalimetalle |год=1939 |издание=Naturwissenschaften |том=27 |номер=1 |страницы=11−15}}</ref>, որը պարունակում էր հեղափոխական եզրակացություն այն մասին, որ ուրանի ('''Z'''=92) միջուկի ճառագայթումը նեյտրոնների ռմբակոծմամբ կարող է բերել սկզբնականից մոտավորապես 2 անգամ փոքր զանգվածով միջուկի (բարիումի համար '''Z'''=56) առաջացմանը։
Շուտով, դրանից հետո [[Օտտո Ռոբերտ]]ը և [[Լիզա Մայտներ]]ը տվեցին ուրանի միջուկի տրոհման պրոցեսի բացատրությունը, որի մասին Ֆրիշը անմիջապես հայտնեց Բորին։ Անմիջապես հրատարակված հոդվածում<ref name="Meitner">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1038/143239a0 |автор=Lise Meitner, O. R. Frisch |заглавие=Disintegration of Uranium by Neutrons: a New Type of Nuclear Reaction |год=1939 |издание=[[Nature]] |том=143 |номер=3615 |страницы=239−240}}</ref> Ֆրիշը և Մայտները օգտագործեցին «տրոհում» եզրը ({{lang-en|fission}}), որը հուշել էր Ֆրիշին ամերիկացի կենսաբան [[Ջեյմս Առնոլդ]]ը։

Այնուամենայնիվ, 1939 թվականի հունվարի 26–ին Բորը [[Վաշինգտոն (նահանգ)|Վաշինգտոնում]] կայացած տեսական ֆիզիկայի հանրահայտ կոնֆերանսում հայտնեց միջուկի տրոհման հայտնագործման մասին։ Չսպասելով զեկույցի ավարտին, ֆիզիկոսները մեկը մյուսի հետևից դուրս եկան դահլիճից, որպեսզի ստուգեն լսածները իրենց լաբորատորիաներում։ 1939 թվականի ամռանը Բորը և Ուիլերը ներկայացրին «Միջուկների տրոհման մեխանիզմը»{{sfn|Bohr, Wheeler|1939}} հոդվածը, որում տրվում էր միջուկի տրոհման մեխանիզմի բացատրությունը միջուկի կաթիլային մոդելի հիման վրա։ Դա մոդել էր, որը կարող էր կանխագուշակել միջուկի տրոհումը, և սկսեց ակտիվորեն օգտագործվել նրա տրոհման բացատրության համար<ref name="УФН">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://ufn.ru/ru/articles/1968/12/d/ |автор=[[Фриш, Отто Роберт|О. Фриш]], [[Уилер, Джон Арчибальд|Дж. Уилер]] |заглавие=Открытие деления ядер |год=1968 |язык=ru |издание=[[УФН]] |том=96 |страницы=700—707}}</ref><ref name="Ку">{{Ռուսերեն գիրք |ссылка=http://nplit.ru/books/item/f00/s00/z0000004/st073.shtml |автор=П.С.Кудрявцев |заглавие=Курс истории физики |год=1982 |место=Москва |издательство=Просвещение |страницы=73}}</ref><ref name="Кеn">{{Ռուսերեն գիրք |автор=I.R.Cameron, [[:en:University of New Brunswick|University of New Brunswick]] |заглавие=Nuclear fission reactors |год=1982 |место=Canada, New Brunswick |издательство=Plenum Press}}</ref>{{sfn|Камерон|1987|с=43}}։

== Տրոհման մեխանիզմ ==
Տրոհման պրոցեսը կարող է ընթանալ այն դեպքում, երբ տրոհվող միջուկի սկզբնական վիճակի պոտենցիալ էներգիան գերակշռում է տրոհման բեկորների զանգվածների գումարը։ Քանի որ ծանր տարրերի [[Կապի էներգիա|կապի տեսակարար էներգիան]] փոքրանում է նրանց զանգվածի մեծացման հետ, այս պայմանը իրագործվում է համարյա բոլոր միջուկների համար, որոնց զանգվածային թիվը հավասար է <math>A > 90</math>։ 
Սակայն, ինչպես ցույց է տալիս փորձը, նույնիսկ ամենածանր միջուկները, շատ փոքր հավանականությամբ, ճեղքվում են ինքնակամորեն։ Դա նշանակում է, որ գոյություն ունեի էներգիական խոչընդոտ՝ ('''տրոհման խոչընդոտ'''), որը խոչընդոտում է տրոհումը։ Միջուկների տրոհման պրոցեսը նկարագրելու համար, ընդգրկելով նաև տրոհման խոչընդոտը, օգտագործվում է մի քանի մոդելներ, բայց ոչ մեկը նրանցից թույլ չի տալիս բացատրել պրոցեսը ամբողջովին։
=== Նկարագրություն կաթիլային մոդելով ===
[[Պատկեր:Stdef2.png|100px|left|thumb|Միջուկ–կաթիլի տրոհման էտապները։]]
[[Պատկեր:Waterdrop.png|300px|thumb|Տաք մակերևույթին ջրի կաթիլի իներցիոն շարժումը։]]
[[Պատկեր:Dropphysics.jpg|300px|thumb|Տրոհվող ջրի կաթիլի լուսանկարը։]]
[[Պատկեր:Stdef.png|300px|thumb|Միջուկի տրոհման ժամանակ պոտենցիալ էներգիայի և նրա բաղադրիչների փոփոխությունները։]]

Ծանր միջուկը տրոհման համար հավանաբար, կապի էներգիայի արժեքից մեծ էներգիա պետք է ստանա դրսից։ Այսպես, միջուկը նեյտրոնի հետ միավորվելուց հետո օժտվում է գրգռման էներգիայով, որը հավասար է բեկորների՝ նեյտրոնի ([[կապի էներգիա]]յին{{sfn|Бать и др.|1982|с=65}}{{sfn|Камерон|1987|с=44}}{{sfn|Климов|1985|с=112}}) և կինետիկ էներգիայի գումարային էներգիային{{sfn|Мухин, т.1 ч.I|1993|с=50}}։ Այս հավելյալ էներգիան բավարար է, որպեսզի միջուկը գրգռված վիճակից անցնի ինտենսիվ տատանումների։ 
Ֆիզիկապես համանման վիճակ կարելի է ստանալ, եթե [[Ջուր|ջրի]] կաթիլը տեղադրենք հորիզոնական, տաք մակերևույթին։ Եթե մակերևույթը բավականաչափ տաք է, ապա կաթիլը կլողա մակերևույթի վրա ազատ վիճակում պահող [[Գոլորշացում|գոլորշու]] մեկուսացնող շերտում։ Դրան զուգահեռ կարող են առաջանալ կաթիլի ձևի տատանումներ, որի հետևանքով այն պարբերաբար կընդումի [[Գունդ|գնդաձև]] և [[էլիպս]]աձև տեսքեր։ Այս տատանողական շարժումը իրենից ներկայացնում է դինամիկ հավաասարակշռության վիճակ կաթիլի նյութի իներցիոն[[Իներցիա]] շարժման և [[Մակերևութային լարվածություն|մակերևույթային լարվածության]] միջև, որը ձգտում է պահպանել կաթիլի [[Համաչափություն|գնդաձև համաչափ]] տեսքը։ Եթե մակերևույթային լարվածության ուժերը բավականաչափ մեծ են, ապա ձգման պրոցեսը ավելի շուտ կավարտվի, քան կաթիլի բաժանումը։ Իսկ եթե կաթիլի նյութի իներցիոն շարժման կինետիկ էներգիան ավելի մեծ լինի, ապա կաթիլը կարող է ընդունել հանտելանման տեսք և իր հետագա շարժման ընթացքում կարող է բաժանվել երկու մասի{{sfn|Камерон|1987|с=44}}։
Միջուկի դեպքում պրոցեսը տեղի է ունենում համանմանորեն, միայն ավելանում է միջուկի նուկլոնները պահող [[միջուկային ուժեր]]ի դեմ գործող, որպես հավելյալ գործոն հանդիսացող, պրոտոնների էլեկտրաստատիկ վանողությունը։ Եթե միջուկը գտնվում է գրգռված վիճակում, ապա այն կատարում է գնդաձևից նրա ձևի շեղման հետ կապված, տատանողական շարժում։ Գրգռման էներգիայի աճի հետ աճում է մաքսիմալ դեֆորմացիան և նրա որոշակի արժեքի դեպքում կարող է գերազանցել կրիտիկական արժեքը, որը կբերի սկզբնական կաթիլի պայթյունին և երկու նոր կաթիլների առաջացմանը։ Տատանողական շարժումները հնարավոր են մակերևույթային (միջուկի կաթիլային մոդելում միջուկային ուժերին համանման) և [[Կուլոնի օրենք|կուլոնյան]] ուժերի ազդեցության ներքո։ Բացատրող նկարում ցույց է տված պոտենցիալ էներգիայի և նրա առանձին բաղադրիչների փոփոխությունները լիցքավորված կաթիլի տրոհման պրոցեսում։ Մակերևույթային լարվածության էներգիան կտրուկ աժում է փոքր դեֆորմացիաների աճի հետ ( '''1'''-'''3''' վիճակ) և մնում է փաստացիորեն անփոփոխ այն բանից հետո, երբ կաթիլը ձեռք է բերում հանտելի տեսք ('''3'''-'''4''')։ Կուլոնյան փոխազդեցության էներգիան սահունորեն փոքրանում է դեֆորմացիայի աճի հետ վիճակների ողջ դիապազոնում։ Միջուկները, որոնք կազմավորվում են ելքային միջուկի տրոհումից հետո, թռչում են տարբեր կողմեր կուլոնյան ուժերի ազդեցության ներքո և պոտենցիալ էներգիան վերածվում է կինետիկի ('''4'''-'''5''')։ Արդյունքում գումարային պոտենցիալ էներգիան աճում է կաթիլի բաժանման պահից սկսած, իսկ հետո փոքրանում է։
Տրոհման էներգիան՝ <math>W_f</math>–ը հավասար է պոտենցիալ էներգիայի մաքսիմալ մեծությունների արժեքների տարբերությանը և նրա ելքային վիճակին համապատասխանող արժեքին, և հենց նա է խթանում միջուկի ինքնակամ տրոհումը։ Սկզբնական պոտենցիալ էներգիաների և նրա մինիմալ արժեքների միջև տարբերությունը հավասար է <math>Q_f</math> '''տրոհման ռեակցիայի էներգիային'''։
Ծանր միջուկների (<math>Q_f</math>–ը մեծ է զրոյից համարյա բոլոր միջուկների <math>A > 90</math> համար) տրոհումը էներգիապես շահավետ է։ <math>W_f</math>–ն և <math>Q_f</math>–ը կախված են միջուկի զանգվածային թվից։ Այն միջուկների համար, որոնց <math>A \approx 100 \div 200</math> տրոհման էներգիան մոտավորապես հավասար է 40—60 [[Էլեկտրոն-վոլտ|ՄէՎ–ի]], <math>A</math>–ի աճի հետ <math>W_f</math>–ի արժեքը փոքրանում է և ամենածանր միջուկների համար դառնում է հավասար մոտավորապես 6 ՄէՎ–ի։ <math>A \approx 260</math>–ին հավասար միջուկների համար կապի էներգիան փաստացիորեն հավասար է զրոյի, քանի որ այդպիսի միջուկներ չկան բնության մեջ։ Տրոհման ռեակցիայի <math>Q_f</math> էներգիան աճում է <math>A \lesssim 90</math> զանգվածային թվով միջուկների  բացասական արժեքներից մինչև 200 ՄէՎ–ի՝ <math>A \approx 230 \div 240</math>–ով միջուկների համար։ <math>Q_f</math>–ի և <math>W_f</math>–ի գնահատիչ արժեքները որոշ միջուկների համար՝
{| class="standard"
 !A 
 !16 
 !60 
 !100 
 !140 
 !200 
 !236
 |-
 !<math>Q_f</math>, ՄէՎ
 | −14,5
 | −16
 |13,5
 |44 
 |135
 |205
 |-
 !<math>W_f</math>, ՄէՎ
 |18,5 
 |48
 |47
 |62 
 |40
 |6
 |}
Այսպիսով, տրոհման պրոցեսի իրականացման համար մեծ հավանականությամբ միջուկը կարող է ստանալ դրսից էներգիա, որը պետք է գերազանցի կապի էներգիան։ Այդպիսի էներգիա կարելի է փոխանցել միջուկին տարբեր ճանապարհներով ([[Գամմա ճառագայթներ|գամմա–քվանտների]] ճառագայթումով, [[Լիցքավորված մասնիկներ|մասնիկների]] ռմբակոծմամբ և այլն)։ Բոլոր հնարավոր ձևերից պրակտիկ կիրառություն է գտել միայն  մեկը՝ միջուկի գրգռված վիճակի առաջացումը նրան նեյտրոնի միացումից հետո, միջուկային ռեակտորներում տրոհման այլ ձևերի ներդրումը (այդ թվում գամմա–քվանտների լուսաբաժանմամբ) կազմում է 1 %–ից քիչ։ Նեյտրոններով տրոհումը ունի մեծ առավելություն  համեմատած այլ տարբերակների հետ՝ 
* նեյտրոնի համար կինետիկ էներգիայի շեմը փոքր է, քան գամմա–քվանտինն է, մոտավորապես <math>\varepsilon_n</math>–ով (ամբողջական միջուկում նեյտրոնի կապի էներգիան), որը հետևում է գրգռված միջուկի էներգիայի բանաձևից,
* միջուկների տրոհումը նեյտրոններով ուղեկցվում է այլ նեյտրոնների առաքմամբ, որը  հիմք է ստեղծում [[Շղթայական ռեակցիաներ|շղթայական ռեակցիաների համար]]{{sfn|Бать и др.|1982|с=62—65}}։
=== Թաղանթային ուղղումներ։ Տրոհման երկուռուցիկ խոչընդոտ ===
Կաթիլային մոդելի հիման վրա նկարագրությունը ի վիճակի չէ բացատրել տրոհման մի քանի առանձնահատկություններ, մասնավորապես, բեկորների զանգվածների անհամաչափությունը{{sfn|Мухин, т.1 ч.II|1993|с=125}}։ բացի դրանից, ինքնակամորեն տրոհվող միջուկային իզոմերների պարամետրերի և տրոհման ռեակցիայի ճեղքման բնույթի կախվածությունը այն առաջացնող նեյտրոններից, վկայում է այն մասին, որ ծանր միջուկների կապի էներգիան ունի ոչ թե մեկ, այլ երկու մաքսիմում (տրոհման երկուռուցիկ խոչընդոտ), որոնց միջև գտնվում է երկրորդ պոտենցիալային փոսը։ Հիշատակված իզոմերները (նրանցից առաջինը հայտնաբերվել է <sup>242m</sup>Am–ը) համապատասխանում են երկրորդ փոսում միջուկի ցածր էներգիական մակարդակին{{sfn|Bjørnholm, Lynn|1980|pp=730—732}}։
Տրոհման այս առանձնահատկությունները իրենց բացատրությունը ստացան էներգիայի՝ կաթիլային մոդելի օգնությամբ հաշվվող [[Միջուկի կառուցվածքի թաղանթային տեսություն|թաղանթային ուղղումները]] հաշվի առնելուց հետո։ Համապատասխան մեթոդը առաջարկվել է 1966 թվականին [[Վիլեն Ստրուտինսկի|Վիլեն Ստրուտինսկու]] կողմից<ref name="Strutinsky">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1016/0375-9474(67)90510-6 |автор=V. M. Strutinsky |заглавие=Shell effects in nuclear masses and deformation energies |год=1967 |издание=[[Nuclear Physics A]] |том=95 |номер=2 |страницы=420−442}}</ref>. Թաղանթային էֆեկտները արտահայտվում են միջուկի էներգիայի մակարդակների խտության մեծացման կամ փոքրացման մեջ, հատուկ ինչպես գնդաձև համաչափ ձևով, այնպես էլ միջուկի դեֆորմացված վիճակների դեպքում<ref name="RMP72">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://link.aps.org/doi/10.1103/RevModPhys.44.320 |автор=M. Brack, Jens Damgaard, A. S. Jensen, et al. |заглавие=Funny Hills: The Shell-Correction Approach to Nuclear Shell Effects and Its Applications to the Fission Process |год=1972 |издание=[[Reviews of Modern Physics]] |том=44 |номер=2 |страницы=320−405}}</ref>։ Այս փաստերի հաշվի առնելը դժվարացնում է էներգիայի կախումը դեֆորմացիայի պարամետրից համեմատած կաթիլային մոդելի հետ։ Ակտինոիդների միջուկների մեծ մասի համար այդ կախման մեջ առաջանում է միջուկի ուժեղ դեֆորմացիային համապատասխանող երկրորդ էներգետիկ փոսը։ Այս փոսի խորությունը 2—4 ՄէՎ–ով քիչ է առաջինից, որը համապատասխանում է միջուկի հիմնական վիճակին<ref name="Moeller09">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevC.79.064304 |автор=Peter Möller, Arnold J. Sierk, Takatoshi Ichikawa, et al. |заглавие=Heavy-element fission barriers |год=2009 |издание=[[Physical Review C]] |том=79 |номер=4 |страницы=064304}}</ref>։ 
ԸՆդհանուր դեպքում տրոհվող միջուկի դեֆորմացիան բնութագրվում է ոչ թե մեկ, այլ մի քանի պարամետրերով։ Այսպիսի բազմապարամետր տարածության մեջ միջուկը կարող է շարժվել սկզբնական վիճակից պայթյունի վիճակի տարբեր ճանապարհներով։ Այդ ճանապարհները կոչվում են տրոհման մոդեր կամ ուղիներ<ref name="Brosa90">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1016/0370-1573(90)90114-H |автор=Ulrich Brosa, Siegfried Grossmann and Andreas Müller |заглавие=Nuclear scission |год=1990 |издание=[[Physics Reports]] |том=197 |номер=4 |страницы=167−262}}</ref>։ Այսպես, <sup>235</sup>U–ի ջերմային նեյտրոններով տրոհման ժամանակ առաջանումն են երեք մոդեր<ref name="Brosa99">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevC.59.767 |автор=U. Brosa, H.-H. Knitter, T.-S. Fan, et al. |заглавие=Systematics of fission-channel probabilities |год=1999 |издание=[[Physical Review C]] |том=59 |номер=2 |страницы=767−775}}</ref><ref name="Romano">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevC.81.014607 |автор=C. Romano, Y. Danon, R. Block, et al. |заглавие=Fission fragment mass and energy distributions as a function of incident neutron energy measured in a lead slowing-down spectrometer |год=2010 |издание=[[Physical Review C]] |том=81 |номер=1 |страницы=014607}}</ref>։ Տրոհման յուրաքանչյուր մոդ բնութագրվում է տրոհման բեկորների զանգվածի անհամաչափության իր արժեքներով և նրանց լրիվ կինետիկ էներգիայով։

== Ինքնակամ տրոհում ==
Որոշ դեպքերում միջուկը կարող է տրոհվել ինքնաբերաբար, առանց այլ մասնիկների հետ փոխազդեցության։ Այս պրոցեսը կոչվում է '''ինքնակամ տրոհում'''։ Ինքնակամ տրոհումը գերծանր միջուկների [[Ռադիոակտիվ (միջուկային) տրոհում|ճեղման]] հիմնական տեսակներից է։ 
=== Միջուկների ինքնակամ տրոհում հիմնական վիճակում ===
Հիմնական վիճակում գտնվող տրոհվող միջուկներին խոչընդոտում է տրոհման արգելքը։ 
Տրոհման մեխանիզմից հետևում է, որ տրոհման առավելագույն հավանականությունը (միջուկի և նեյտրոնների փոխազդեցության հավանականության հետ համեմատած), կարելի է գրել հետևյալ տեսքով՝
<math>E^* \ge W_f</math>,
այսինքն, նախնական միջուկի գրգռման էներգիան պետք է փոքր չլինի միջուկի կապի էներգիայից։ Տրոհումը հնարավոր է, եթե <math>E^* < W_f</math>, բայց հավանականությունը այսպիսի պրոցեսի կտրուկ փոքրանում է գրգռման էներգիայի փոքրացման հետ զուգընթաց։
Այս պրոցեսի մեխանիզմը բացատրվում է [[քվանտային մեխանիկա]]յի տեսանկյումից և համանման է պոտենցիալային խոչընդոտով անցնող [[Ալֆա-մասնիկ|α–մասնիկի]] ճառագայթման մեխանիզմին։ Դա այսպես կոչվող [[թունելային էֆեկտ]]ն է, որի բացատրությունից հետևում է, որ ցանկացած էներգետիկ խոչընդոտի թափանցելիությունը զրոյից տարբեր է, չնայած որ այն փոքրանում է խոչընդոտի լայնքի և բարձրության մեծացումից։
Ինքնակամ տրոհման հավանականությունը որոշվում է առաջին հերթին տրոհման խոչընդոտի թափանցելիությամբ։ առաջին մոտավորության դեպքում (կաթիլային մոդելի շրջանականերում) խոչընդոտը փոքրանում է տրոհման <math>\frac{Z^2}{A},</math> պարամետրի աճի հետ, անհետանալով <math>\frac{Z^2}{A} \approx 50 </math>–ի {{sfn|Wagemans|1991|p=36}} դեպքում։ Այսպիսով, ինքնակամ տրոհման հավանականությունը աճում է [[Լիցքային թիվ|միջուկի լիցքի]] աճի հետ։ Բնության մեջ գոյություն ունեցող բոլոր միջուկների համար ինքնակամ ճառագայթման հավանականությունը և համապատասխան արագությունը շատ փոքր են։ Միայն ամենածանրների՝ <math>(Z \ge 90)</math> համար արագությունը աճում է այնքան, որ նրանք կարող են որոշվել փորձնականորեն։ Օրինակ, [[Уран-238|<sup>238</sup>U]] և [[Плутоний-239|<sup>239</sup>Pu]]–ի ինքնակամ տրոհման համար <math>T_{1/2} (SF)</math> [[կիսատրոհման պարբերություն]]ը ունի 10<sup>16</sup> տարի կարգի մեծություն, իսկ [[Уран-235|<sup>235</sup>U]]–ի համար՝ ավելի մեծ։
{| class="standard"
 !Միջուկ
 !<math>T_{1/2} (SF)</math>,<br />տարի<ref name="Holden2000">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1351/pac200072081525 |автор=Norman E. Holden and Darleane C. Hoffman |заглавие=Spontaneous fission half-lives for ground-state nuclide (Technical report) |год=2000 |издание=[[Pure and Applied Chemistry]] |том=72 |номер=8 |страницы=1525−1562}}</ref>
 !<math>T_{1/2}</math>,<br />տարի<ref name="Nudat">[http://www.nndc.bnl.gov/nudat2/ Nudat 2.5]</ref>
 ! Ինքնակամ տրոհման<br />բաժին, %<ref name="Nudat" />
 |-
 |[[Уран-235|<sup>235</sup>U]]  
 |(1,0 ± 0,3){{e|19}}
 |(7,04 ± 0,01){{e|8}}
 |7{{e|−9}}
 |-
 |[[Уран-238|<sup>238</sup>U]]  
 |(8,2 ± 0,1){{e|15}}
 |(4,468 ± 0,003){{e|9}}
 |5,5{{e|−5}}
 |-
 |[[Плутоний-239|<sup>239</sup>Pu]] 
 |(8 ± 2){{e|15}}
 |(2,411 ± 0,003){{e|4}}
 |3{{e|−10}}
 |-
 |[[Плутоний-240|<sup>240</sup>Pu]] 
 |(1,151 ± 0,04){{e|9}}
 |(6,564 ± 0,011){{e|3}}
 |5.7{{e|−6}}
 |-
 |[[Кюрий-246|<sup>246</sup>Cm]]
 |(1,82 ± 0,02){{e|7}}
 |4760 ± 40
 |2,62{{e|-2}}
 |-
 |[[Калифорний-252|<sup>252</sup>Cf]]
 |86 ± 1
 |2,645 ± 0,008
 |3,09
 |-
 |[[Калифорний-254|<sup>254</sup>Cf]]
 |60,7 օր ± 0,2
 |60,5 օր ± 0,2 
 |99,7
 |}
Աղյուսակից հետևում է, որ ինքնակամ տրոհման ինտենսիվությունը շատ արագ աճում է միջուկի զանգվածի մեծացման հետ։
Ինքնակամ տրոհումները էական նշանակություն ունեն <sup>238</sup>U պարունակող և տրանսուրանի նշանակալից քանակությամբ ռեակտորներում, նեյտրոնների ֆոնային հոսքի համար, օրինակ, [[արագ նեյտրոններով ռեակտորներ]]ում{{sfn|Камерон|1987|с=44—46}}{{sfn|Бать и др.|1982|с=65—66}}։ Ինքնակամ տրոհման առանձահատկությունների ուսումնասիրման համար օգտագործվում են առավել ծանր նուկլոններ, առաջին հերթին <sup>252</sup>Cf։ <math>Z = 100 \div 102</math> նուկլիդներ ինքնակամ ճառագայթման ժամանակ, ի տարբերություն ավելի թեթև միջուկների, գերակշռում է համաչափ մոդը (տրոհման հավասար զանգվածներ ունեցող բեկորներով)<ref name="Hulet90">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1007/BF02039454 |автор=E. K. Hulet |заглавие=Spontaneous fission in the heavy elements |год=1990 |издание=Journal of Radioanalytical and Nuclear Chemistry |том=142 |номер=1 |страницы=79−99}}</ref>։

=== Կառուցվածքային իզոմերներ ===
92–ից մինչև 97 լիցքային թվով որոշ նուկլիդների համար ([[Ուրան (տարր)|ուրանից]] [[բերկլիում]]) հայտնաբերվել են փոքր կիսատրոհման պարբերությունով գրգռված վիճակներ։ Այդ վիճակների համար ինքնակամ ճառագայթման հավանականությունը միջինում 10<sup>26</sup> անգամ գերազանցում է համապատասխան միջուկների հիմնական վիճակների ինքնակամ ճառագայթման հավանականությանը։ Այս վիճակները համապատասխանում են, երկրորդ պոտենցիալային փոսում, միջուկի ցածր էներգետիկ մակարդակներին։ Նրանք բնութագրվում են դեֆորմացիայի բարձր աստիչանով և կոչվում են '''կառուցվածքային իզոմերներ'''{{sfn|Мухин, т.1 ч.II|1993|с=157−163}}։
Կառուցվածքային իզոմերների ինքնակամ ճառագայթման բարձր հավանականությունը բացատրվում է տրոհման խոչընդոտի նշանակալի փոքր լայնքով, երկրորդ պոտենցիալային փոսից տրոհմանը նպաստում է հիմնականում տրոհման խոչընդոտի արտաքին պիկը։ Իր հերթին, ներքին պիկը նպաստում է միջուկի հիմնական վիճակի գամմա–անցմանը։ Այդ պատճառով կառուցվածքային իզոմերների ճեղքման հիմնական մոդը հանդիսանում է ինքնակամ տրոհումը, այս իզոմերները հայտնի են [[Ակտինիդներ|ակտինոիդների]] 35 նուկլիդներ համար (ներառյալ 1994 թվականին հայտնաբերված '''<sup>233m</sup>Th'''–ի), և միայն նրանցից երկուսի ('''<sup>236m</sup>U''' և '''<sup>238m</sup>U''') համար դիտվում է իզոմերային գամմա–անցում{{sfn|Singh et al.|2002|p=248}}։
Կառուցվածքային իզոմերների էներգան կազմում է 2–ից 4 ՄէՎ, համապատասխանելով երկրորդ պոտենցիալային փոսի մինիմալ էներգիային։ Կիսատրոհման պարբերությունները՝ նանովայրկյանից մինչև միլիվայրկյաններ։ Ամենամեծ կիսատրոհման պարբերությունը հասնում է 14 մվ–ի, և դիտվում է <sup>242m</sup>Am–ի մոտ, որը առաջիին կառուցվածքային իզոմերն է{{sfn|Мухин, т.1 ч.II|1993|с=158, 163}}{{sfn|Bjørnholm, Lynn|1980|pp=778−787}}{{sfn|Singh et al.|2002|pp=248, 523−553}}<ref name="Metag">{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1016/0370-1573(80)90006-X |автор=V. Metag, D. Habs and H. J. Specht |заглавие=Spectroscopic properties of fission isomers |год=1980 |издание=[[Physics Reports]] |том=65 |номер=1 |страницы=1−41}}</ref>։

== Տրոհվող նուկլիդներ ==
[[Պատկեր:Nuclear fission.svg|150px|thumb|[[Ուրան–235]]–ի տրոհումը լուսաբանող նկար։]]
Հավաքական միջուկի տեսությունից հետևում է, որ նրա էներգիայի մինիմալ <math>E^*</math> արժեքը հավասար է նեյտրոնի կապի <math>\varepsilon_n</math> էներգիային միջուկում, որը էականորեն կախված է միջուկի զույգ նեյտրոնների թվից՝ զույգ նեյտրոնների կապի էներգիան նշանակաի չափով գերակշռում է կենտ նեյտրոնների կապի էներգիան՝ միջուկի համարյա հավասար զանգվածային թվերի դեպքում։ Համեմատենք ծանր միջուկի տրոհման էներգիայի արժեքը և ծանր միջուկներում նեյտրոնի կապի էներգիան (գործնական տեսանկյունից առավել կարևոր դեպքերում)՝
{| class="standard"
 !Միջուկ
 !<math>W_f</math>, ՄէՎ
 !Միջուկ 
 !<math>\varepsilon_n</math>, ՄէՎ
 |-
 |[[Торий-232|<sup>232</sup>Th]]
 |5,9 
 |[[Торий-233|<sup>233</sup>Th]]
 |4,79
 |-
 |[[Уран-233|<sup>233</sup>U]]
 |5,5 
 |[[Уран-234|<sup>234</sup>U]] 
 |6,84
 |-
 |[[Уран-235|<sup>235</sup>U]]  
 |5,75 
 |[[Уран-236|<sup>236</sup>U]]  
 |6,55
 |-
 |[[Уран-238|<sup>238</sup>U]]  
 |5,85 
 |[[Уран-239|<sup>239</sup>U]] 
 |4,80
 |-
 |[[Плутоний-239|<sup>239</sup>Pu]] 
 |5,5 
 |[[Плутоний-240|<sup>240</sup>Pu]]
 |6,53
 |}
Հարկ է նշել, որ աղյուսակում կապի էներգիայի համար բերված են նեյտրոնի և տրոհման շեմի աղյուսակին համապատաասխանող միջուկի միավորումից միջուկներ, սակայն տրոհման շեմի մեծությունը թույլ է կախված միջուկի բաղադրությունից և զանգվածային թվից, դրա համար այդպիսի որակական համեմատությունը թույլատրելի է։
* <math>E^* > \varepsilon_n</math>, դա նշանակում է, որ տրոհումը հնարավոր է անվերջ փոքր կինետիկ էներգիայով նեյտրոններով։ Այդ խմբին են պատկանում կենտ նեյտրոններով <sup>233</sup>U, <sup>235</sup>U, <sup>239</sup>Pu միջուկները (միավորվածը՝ զույգ է), որոնց անվանում են '''տրոհվող''',
* <math>E^* < \varepsilon_n</math>, դա նշանակում է, որ տրոհումը հնարավոր է միայն այնպիսի կինետիկ էներգիայով նեյտրոններով, որը գերազանցում է որոշակի շեմային արժեքը։ Այդ խմբին են պատկանում զույգ նեյտրոններով  <sup>232</sup>Th, <sup>238</sup>U միջուկները (միավորվածը՝ կենտ է)՝, որոնց անվանում են '''շեմային'''։ Շեմային էներգիաների մեծությունը մոտավորապես հավասար է 1,2 ՄէՎ–ի <sup>232</sup>Th–ի համար և 1 ՄէՎ–ի <sup>238</sup>U–ի համար։
Աղյուսակում չնշված այլ միջուկների համար պատկերը համանման է՝ կենտ նեյտրոններով միջուկները տրոհվում են, զույգերովը՝ շեմային են։ Շեմային միջուկները չեն կարող [[շղթայական ռեակցիաներ]]ի համար հիմք ծառայել։ 
Վերը քննարկված հինգ միջուկներից միայն երեքը կան բնության մեջ՝ <sup>232</sup>Th–ը, <sup>235</sup>U–ը, <sup>238</sup>U–ը։ Բնական ուրանը պարունակում է մոտավորապես 99,3 % <sup>238</sup>U և միայն 0,7 % <sup>235</sup>U։ Այլ տրոհվող միջուկները, <sup>233</sup>U–ը և <sup>239</sup>Pu–ը, կարող են ստացվել արհեստական ճանապարհով։ Նրանց ստացման պրակտիկ մեթոդները հիմնված են <sup>232</sup>Th–ի և <sup>238</sup>U–ի շեմային միջուկների օգտագործման վրա հետևյալ սխեմաներով՝

<math>{}^{232}_{90}\textrm{Th} + {}^{1}_{0}\textrm{n} \xrightarrow {}^{233}_{90}\textrm{Th} \xrightarrow[22min]{\beta^-} {}^{233}_{91}\textrm{Pa} \xrightarrow[27,4days]{\beta^-} {}^{233}_{92}\textrm{U} \xrightarrow[1,6\cdot 10^5 years]{\alpha} </math>

<math>{}^{238}_{92}\textrm{U} + {}^{1}_{0}\textrm{n} \xrightarrow {}^{239}_{92}\textrm{U} \xrightarrow[23,5min]{\beta^-} {}^{239}_{93}\textrm{Np} \xrightarrow[2,3days]{\beta^-} {}^{239}_{94}\textrm{Pu} \xrightarrow[2,4\cdot 10^4 years]{\alpha} </math>
Երկու դեպում էլ ռադիացիոն զավթման պրոցեսը բերում է միջուկների ռադիոակտիվ ճառագայթմանը։ Երկու հաջորդական [[Բետա ճառագայթներ|β<sup>−</sup>– ճառագայթումից]] հետո առաջանում են տրոհվող նուկլիդներ։ Միջանկյալ միջուկները բավականաչափ փոքր կիսատրոհման պարբերություն ունեն, որը թույլ է տալիս պրակտիկայում այս մեթոդները օգտագործել։ Առաջացած տրոհվող միջուկները նույնպես ռադիոակտիվ են, սակայն նրանց կիսատրոհման պարբերությունները այնքան մեծ են, որ նրանց կարելի է որպես կայուն միջուկ օգտագործել միջուկային ռեակտորներում։  
Բնության մեջ հանդիպող, շեմային <sup>232</sup>Th и <sup>238</sup>U տրոհվող միջուկների ստացման համար, վրջինը ընդունված է անվանել '''վերարտադրվող'''։ Նուկլիդների մասին ժամանակակից գիտելիքները թույլ են տալիս, որ [[միջուկային էներգետիկա]]յի ապագան կապված է հենց վերարտադրվող նյութերի տրոհվողների վերածմանը{{sfn|Бать и др.|1982|с=66—67}}{{sfn|Климов|1985|с=111—113}}։

== Տրոհման պրոցեսի փուլեր ==
[[Պատկեր:Fisst.png|500px|thumb|Տրոհման պրոցեսի փուլերի պայմանական սխեմատիկ պատկերումը (r–ը առաջացած միջուկների միջև հեռավորությունն է, t–ն փուլերի ընթացքի տևողությունը)։]]
Բաղադրված միջուկի կազմավորումից սկսվում է տրոհումը։ Մոտավորապես 10<sup>−14</sup> [[վայրկյան]] անց այդ միջուկը տրոհվում է երկու բեկորի, որոնք, արագացվելով կուլոնյան ուժերի ազդեցությամբ, թռչում են հակառակ կողմեր։ Բեկորների արագացված շարժումը ավարվում է նրանց առաջացումից 10<sup>−17</sup> վայկյան անց։ Այդ ժամանակ նրանք օժտվում են գումարային 170 [[Էլեկտրոն-վոլտ|ՄէՎ]] կինետիկ էներգիայով և գտնվում են իրարից մոտավորապես 
10<sup>−8</sup> [[Սանտիմետր|սմ]] հեռավորության վրա, այսինքն համարյա ատոմի չափի կարգի հեռավորության։
Տրոհման էներգիայի մի մասը փոխանցվում է բեկորների գրգռմանը, որոնք իրենց պահում են ինչպես ցանկացած գրգռված միջուկներ՝ մերթ անցնում են հիմնական վիճակի, ճառագայթելով գամմա–քվանտներ, մերթ արձակում են նոր միջուկների վերածվող նուկլոններ, որոնք նույնպես կարող են հայտնվել գրգռված վիճակում և նրանց վարքը համանման է ելքային բաղդատված միջուկի վարքին։
Միջուկի կողմից նուկլոնի արձակումը հնարավոր է այն դեպքում, երբ գրգռման էներգիան գերազանցում է միջուկում նուկլոնի կապի էներգիան, այն ժամանակ այն արձակվում է ավելի մեծ հավանականությամբ, քան գամմա–քվանտը, քանի որ վերջին պրոցեսը ընթանում է ավելի դանդաղ ([[էլեկտրամագնիսական փոխազդեցություն]]ը ավելի թույլ է [[Ուժեղ փոխազդեցություն|միջուկայինից]])։
Ավելի հաճախ արձակվող նուկլոնը նեյտրոնն է քանի որ այն չպետք է հաղթահարի միջուկից դուրս գալուց կուլոնյան արգելքը, իսկ տրոհման բեկորների համար դա ավելի հավանական է, քանզի նրանք ծանրաբեռնված են նեյտրոններով, որը բերում է վերջինների կապի էներգիայի նվազմանը։ Բեկորնեի գրգռման էներգիան մոտավորապես հավասար է 20 ՄէՎ–ի, որը ավելի մեծ է բեկորներում նեյտրոնների կապի էներգիայից, և հետևաբար հնարավոր է մեկ կամ երկու նեյտրոնների արձակումը յուրաքանչյուր բեկորից նրաց առաջացումից 10<sup>−17</sup>−10<sup>−14</sup> վայրկյան անց։ Արդյունքում բաղդատված իջուկի տրոհումից փաստացիորեն անմիջապես հետո բեկորները արձակում են երկու կամ երեք նեյտրոն, որոնց ընդունված է անվանել '''[[Ակնթարթային նեյտրոններ|ակնթարթային]]'''։
Առաջացած միջուկները նախկինի պես գտնվում են գրգռված վիճակում, սակայն նրանցից յուրաքանչյուրում գրգռման էներգիան փոքր է նեյտրոնի կապի էներգիաից, քանի որ գրգռման էներգրայի մնացորդները 10<sup>−14</sup>−10<sup>−9</sup> վայրկյան անց ճառագայթվում են գամմա–քվանտի տեսքով, այսպիսի գամմա–քվանտները ևս անվանվում են '''ակնթարթային'''։ 
հետագայում բեկորների տրոհումը կախված չէ նրանց փոխակերպումներից։ Քանի որ նրանք իրենց հետևից տանում են ելքային ատոմի բոլոր [[էլեկտրոններ]]ին, նրանցից կազմավորվում են բազմալիցքային [[իոններ]], որոնց կինետիկ էներգիան ծախսվում է միջավայրի [[ատոմներ]]ի [[Իոնացում|իոնացման]] և գրգռման վրա, որն էլ բերում է բեկորների արգելակմանը։ Արդյունքում իոնները փոխակերպվում են [[հիմնական էներգետիկ վիճակ]]ով միջուկներով չեզոք ատոմների։ Այդպիսի ատոմները կոչվում են '''տրոհման արգասիքներ'''։
Տրոհման արգասիքները ունեն նույն զանգվածային թվի շրջանակներում գտնվող կայուն միջուկներիի հետ համեմատատած, դեռևս ավելցուկային քանակով նեյտրոններով միջուկներ և հանդիսանում են այսպիսով β<sup>−</sup>–ռադիոակտիվային, յուրաքանչյուրը նրանցից ծառայում է β<sup>−</sup>–փոխակերպման սկզբնափուլ, որը ավարտվում է մինչ կայուն վիճակի հասնելը։ Մեկ սերիայով միջուկները կազմում են այսպես կոչված ''ճառագայթման շղթան'', որը միջինում կազմված է երեք β<sup>−</sup>–անցումներից, որոնց արագությունը կախված լինելով նեյտրոնների ավելցուկից, փոքրանում է կայուն վիճակի անցման ընթացքում և բավականչափ փոքր է վերը քննարկված տրոհման պրոցեսի փուլերից։ β<sup>−</sup>–ճառագայթումը ուղեկցվում է [[հականեյտրինո]]յի արձակմամբ։
β<sup>−</sup>–ճառագայթման արդյունքում հնարավոր է առաջանան գրգռված վիճակներով միջուկներ, որոնք անցնում են հիմնական վիճակին գամմա–քվանտի ճառագայթման ճանապարհով կամ, ծայրահեղ հազվադեպ, փոխակերպվում են այլ միջուկների նեյտրոնների արձակմամբ։ Այսպիսի նեյտրոնները կոչվում են [[ուշացած նեյտրոններ]]։
Հարկ է նշել, որ տրոհման պրոցեսում հնարավոր են այնպիսի մասնիկներ առաջացում, որոնց մասին նշված չեն վերը (օրինակ [[Ալֆա-մասնիկներ|ալֆա–մասնիկներ]]), կամ երկուսից ավելի բեկորների առաջացումը, սակայն այս երևույթները այնքան անհավանական են, որ պրակտիկայում համարյա չեն քննարկվում{{sfn|Бать и др.|1982|с=67—69}}{{sfn|Климов|1985|с=113}}։

== Տրոհման էներգիա ==
Ծանր միջուկի տրոհման ժամանակ անջատվում է մոտավորապես 200 ՄէՎ էներգիա և այդ էներգիայի համարյա 80 %–ը կազմում է բեկորների կինետիկ էներգիան։ Մնացած մասը բաշխվում է նեյտրոնների, գամմա–քվանտների, β–մասնիկների և հականեյտրինոյի միջև։ Այսպիսի հարաբերակցության դեպքում էներգիայի այլ բաղադրիչները թույլ են կախված տրոհվող միջուկից և տրոհման պրոցեսը առաջացնող նեյտրոնի էներգիայից։
Տրոհման մեկ ակտի ժամանակ (200 ՄէՎ) [[Ջերմային էներգիա|ջերմության]] վերածվող էներգիան 1 [[Գրամ|գ]] ռեակցիայի մեջ մտած <sup>235</sup>U–ի հաշվարկի համար՝

5{{e|23}}ՄէՎ = 1,94{{e|10}}[[Կալորիա|կալ]] = 8,1{{e|10}}[[Ջոուլ|Ջ]] = 22,5 [[Վատտ|ՄՎտ]]·ժ ≈ 1 ՄՎտ·օր

Հետաքրքիր է, որ տրոհման ամբողջ էներգիայի մոտ 5 %–ը տարվում է հականեյտրինոյի հետ և չի օգտագործվում։ 
Տրոհման բեկորների՝ ակնթարթային գամմա–քվանտների և նեյտրոնների էներգիան փաստացիորեն ակնթարթորեն վերածվում է ջերմության։ Տրոհման էներգիայի մոտավորապես 7 %–ը կազմող β–ճառագայթման էներգիան դանդաղորեն է անջատվում, քան որ β–ճառագայթումը տեղի է ունենում միջուկի տրոհումից հետո։ Այդ ուշացումը դադարեցված [[միջուկային ռեակտոր]]ում բերում է այսպես կոչված [[Մնացորդային էներգիաանջատում|մնացորդային էներգիաանջատմանը]], որը (մեծ հզորությամբ աշխատանքի ժամանակ) դադարից հետո այնքան մեծ է, որ անհրաժեշտ է ռեակտորի սառեցման համար միջոցներ ձեռք առնել։ Ընդ որում սկզբում մնացորդային էներգիաանջատումը փոքրանում է շատ արագորեն՝ մեկ րոպեի ընթացքում մեկ երրորդը, համարյա 75 %–ը մեկ օրվա ընթացքում։ Հետո էներգիան անջատվում է գնալով ավելի դանդաղ, որի հետևանքով միջուկային վառելիքը ռեակտորում օժտվում է մնացորդային էներգիաանջատմանը համապատասխան բարձր [[Ռադիոակտիվություն|ռադիոակտիվությամբ]], որը, հատուկ սառեցումով ավազաններում, պահանջում է երկարատև (մի քանի տարի) պահպանում{{sfn|Бать и др.|1982|с=69—70}}{{sfn|Климов|1985|с=114—115}}։
Տրոհման էներգիայի բաշխում, ՄէՎ՝
{| class="standard"
 !Միջուկ 
 !Բեկորների կինետիկ էներգիա
 !Ակնթարթային գամմա–քվանտների էներգիա
 !Ուշացած գամմա–քվանտների էներգիա
 !Նեյտրոնների էներգիա 
 !Բետտա–մասնիկների էներգիա 
 !Հականեյտիրնոյի էներգիա
 !Գումարային էներգիա
 |- align="center" |
 ![[Уран-233|<sup>233</sup>U]]
 | 160,5
 | 7,0
 | 7,0
 | 5,0
 | 9,0
 | 10
 | 198,5
 |- align="center" |
 ![[Уран-235|<sup>235</sup>U]]
 | 166,0
 | 7,2
 | 7,2
 | 4,9
 | 9,0
 | 10
 | 204,1
 |- align="center" |
 ![[Плутоний-239|<sup>239</sup>Pu]]
 | 171,5 
 | 7,0
 | 7,0
 | 5,8
 | 9,0
 | 10
 | 210,3
 |}

== Տրոհման բեկորներ ==
[[Ուրան-235|<sup>235</sup>U]]–ի ջերմային նեյտրոններով տրոհման ժամանակ առաջանում են, գերազանցապես անհավասար զանգվածով, մոտ 30 զույգ տարբեր բեկորներ։ Նրանցից ամենաթեթևը ունի 72 զանգվածային թիվ, իսկ ամենածանրը՝ 161։ ամենից հավանական է զանգվածի 3/2 հարաբերակցությամբ տրոհումը։ Այդպիսի բեկորների ''ելքը'' հասնում է մոտավորապես 6 %–ի, այն ժամանակ երբ, հավասար զանգվածներով բեկորները համարյա 10<sup>−2</sup> % են։ Բեկորների տրոհման այսպիսի բաշխումը դիտվում է բոլոր տրոհվող նուկլիդների համար, ինչպես ինքնակամ, այնպես էլ անկախ մասնիկներից հավաքական միջուկների գրգռված տրոհումների ժամանակ։ բեկորների ելքի կորերը շատ քիչ են տարբերվում տրոհվող այլ միջուկների համար, դա խոսում է այն մասին, որ բեկորների բաշխման անհամաչափությունը հատուկ է հենց միջուկի տրոհման մեխանիզմին։
Այսպիսի անհամաչափությունը հակասում է [[միջուկի կաթիլային մոդել]]ին, քանի որ անկանոն կաթիլը ոչ մեծ հավանականությամբ պետք է տրոհվի հենց երկու մասի։ Հավասար մասերի բաժանումը բացատրվում է [[Միջուկի թաղանթային տեսություն|միջուկի թաղանթային տեսության]] շրջանակներում, ինչպես լցված թաղանթներով միջուկների առաջացման գերազանցող արդյունք, որոնք պարունակում են 50 և 82 [[Մոգական թվեր(ֆիզիկա)|մոգական թվերով]] նեյտրոններ։ Սակայն անհամաչափությունը փոքրանում է տրոհվող միջուկի գրգռման էներգիայի աճի հետ և նրա մեծ արժեքների դեպքում անհետանում է։ Օրինակ, <sup>235</sup>U–ի արագացված նեյտրոններով տրոհման ժամանակ համաչափ տրոհման հավանականությունը կազմում է մոտավորապես 0,01 %, 14 ՄէՎ էներգիայով նեյտրոնների դեպքում՝ 1 %, իսկ ավելի քան 100 ՄէՎ էներգիայով նեյտրոնների ժամանակ բաշխումը ըստ զանգվածների ունի մեկ մաքսիմում, որը համապատասխանում է միջուկի համաչափ տրոհմանը։ Այսպիսի տենդեցը համաձայնության մեջ է գտնվում միջուկային մոդելների կիրառության ենթադրությունների հետ{{sfn|Бать и др.|1982|с=70—71}}{{sfn|Климов|1985|с=114—118}}։

== Տրոհման արգասիքներ ==
Տրոհման արգասիքների զանգվածային թիվը, որպես օրենք, չի փոխվում β<sup>−</sup>–փոխակերպումների պրոցեսում, դրա համար էլ որոշակի զանգվածով տրոհման բեկորների ելքը կարելի է դիտարկել ինչպես նույնպիսի զանգվածով տրոհման բոլոր արգասիքների ելք։ Այսպիսով, տրոհման արգասիքների մեջ գտնվում են հիմնականում 90—105 և 130—145 միջակայքերով զանգվածային թվերով ատոմներ։
Ընդհանուր դեպքում տրոհման արգասիքների բաղադրությունը միշտ փոփոխվում է, սակայն տրոհման պրոցեսը, հաստատուն արագությունով, բավականաչափ երկար շարունակվում է, այսպես β<sup>−</sup> ճառագայթների շղթայում հասնում է հավասարակշռության և արգասիքների քիմիական բաղադրությունը դառնում է անփոփոխ։ Ընդ որում յուրաքանչյուր տարր ներկայացված է բազմաթիվ իզոտոպերով։ Հավասարակշռության վիճակում բոլոր արգասիքներից կան մոտավորապես՝
* 25 % — [[հազվագյուտ հողային տարրեր]],
* 15 % — [[ցիրկոնիում]],
* 12 % — [[մոլիբդեն]],
* 6,5 % — [[պղինձ]],
* 16 % — [[իներտ գազեր]] ([[քսենոն]] և [[կրիպտոն]])։
Տրոհման արգասիքների քանակը գրեթե երկու անգամ գերազանցում է ճեղքված միջուկների քանակը։ Քանի որ բոլոր ատոմների չափերը մոտավորապես նույնն են, ապա տրոհման արգասիքները զբաղեցնում են ավելի մեծ ծավալ, քան տրոհվող նյութի ատոմները, որը բերում է միջուկային վառելիքի ռադիոակտիվ փքմանը, այսինքն նրանում տրոհման գազանման արգասիքներով լցված ծակոտիների առաջացմանը{{sfn|Бать и др.|1982|с=73—75}}{{sfn|Климов|1985|с=116—117}}։

== Տրոհման նեյտրոններ ==
[[Պատկեր:Promtnet.png|thumb|400px|Տարբեր միջուկների ճեղքումը առաջացնող նեյտրոնների էներգիայից արձակված նեյտրոնների միջին թվի կախումը։]]
Տրոհման բեկորներից նեյտրոնների արձակումը ծանր միջուկների տրոհման պրոցեսի կարևոր առանձնահատկություններից է։ Հենց նա է թույլ տալիս որոշակի պայմաններում ստեղծել [[Շղթայական ռեակցիաներ|տրոհման շղթայական ռեակցիաներ]]։
=== Ակնթարթային նեյտրոններ ===
Սրանք այն նեյտրոններ են, որոնք արձակվում են տրոհումից փաստացիորեն անմիջապես տրոհման բեկորներից, ի տարբերություն տրոհման բեկորներից մի որոշակի ժամանակամիջոց հետո արձակված ուշացած նեյտրոնների։ Մեկ ցիկլի ընթացքում արձակված նեյտրոնների քանակը, միջին արժեքով, [[Գաուսի թեորեմ]]ով բաշխված [[պատահական մեծություն]] է (մեկ ատոմի տրոհվող միջուկին բաժին ընկնող 2-3 նեյտրոնով)։ Ակնթարթային նեյտրոնները կազմում են տրոհվող նեյտրոնների 99 %–ը։ 
Նեյտրոնների միջին քանակը <math>\nu_{f}^{i}</math>, որը առաջանում է տրոհումից, կախված է թիրախ–միջուկի բնույթից և ռմբակոծող նեյտրոնի էներգիայից։ Դիտվում է <math>\nu_{f}^{i}</math> էական աճ տրոհվող միջուկի գրգռման էներգիայի մեծացման հետ։ Փորձնական տվյալները լավ նկարագրվում են տեսակի գծային կախվածությա կորով՝
: <math>\nu_{f}^{i}(E) = \nu_{f0}^{i} + E_n \frac{d\nu_{f}^{i}}{dE} </math>,

որտեղ <math>\nu_{f}^{i}</math>–ի  արժեքը՝ <math>\nu_{f0}^{i}</math>–ն է E=0,025 էՎ–ի համար։
=== Ուշացած նեյտրոններ ===
Սրանք տրոհվող ծանր միջուկների բեկորներից մի որոշ ժամանակ անց արձակված նեյտրոններ են (միլիվայրկյանից մինչև մի քանի վայրկյան), ի տարբերություն ակնթարթային նեյտրոնների, որոնք արձակվում են անմիջապես ելքային միջուկի տրոհումից հետո։
Շատ հազվադեպ դեպքերում β<sup>−</sup>–փոխակերպման շղթայում առաջանում են գրգռման էներգիայով միջուկներ, որոնք գերազանցում են այդ միջուկում նեյտրոնի կապի էներգիան։ Այսպիսի միջուկները կարող են նեյտրոններ արձակել, որոնք կոչվում են ուշացած։ Ուշացած նեյտրոնների արձակումը մրցակցում է գամմա–քվանտների հետ, սակայն միջուկի նեյտրոններով ծանրաբեռնվածության հետ ավելի հավանական է նեյտրոնների արձակումը։
Չնայած փոքր ''ելքին'', ուշացած նեյտրոնները մեծ դեր են խաղում միջուկային ռեակտորներում։ Շնորհիվ երկար ուշացմանը, այս նեյտրոնները էականորեն, համարյա երկու և ավելի կարգով, մեծացնում են մի սերնդի նեյտրոնների կյանքի տևողությունը, դրանով իսկ ստեղծելով ինքնաուշացած շղթայական ռեակցիայի կառավարման հնարավորությունը։
Արձակված ուշացած նեյտրոնով կազմավորված միջուկը կարող է գտնվել կամ հիմնական, կամ գրգռված վիճակում։ Վերջին դեպքում գրգռված վիճակից անցումը հիմնականի տեղի է ունենում գամմա ճառագայթմամաբ{{sfn|Бать и др.|1982|с=75—77}}{{sfn|Климов|1985|с=119—120}}։

== Կիրառություններ ==
Միջուկների տրոհումը էներգիայի հզոր աղբյուր է, որը մարդկությունը լայն մասշտաբով օգտագործում է շուրջ 50 տարի։ Տրոհման հատկության կիրառումը, որը կայանում է նրանում, որ որոշակի պայմաններում տրոհման ռեակցիան կարող է շղթայական դառնալ, բերում է միջուկային ռեակտորների, որտեղ  շղթայական ռեակցիան զանազան նպատակներով օգտագործվում է և միջուկային զենքի ստեղծմանը, որը օգտագործում է չկառավարվող շղթայական ռեակցիան։ [[Ջերմամիջուկային զենք]]ի հետ, միջուկային զենքը հանդիսանում է սպառազինության ամենակործանարար տեսակը։ Միջուկային էներգիայի կիրառման բնագավառում [[Ատոմային էներգիայի միջազգային գործակալություն|ԱԷՄԳ–ը]] և [[Ատոմային էլեկտրակայանների օպերատորների համաշխարհային ասոցիացիա|ԱԷՕ ՀԱ–ն]] հանդիսանում են Խոշոր [[Միջազգային կազմակերպությունների ցանկ|միջազգային կազմակերպությունները]]։
=== Միջուկային ռեակտորներ ===
[[Պատկեր:Shippingport LOC 135430pu.jpg|thumb|300px|Ժամանակակից չափանիշների համեմատ չափազանց ցածրահզոր, առաջին էներգետիկ ռեակտորի մոնտաժը (60 ՄՎտ)։ [[:en:Shippingport Atomic Power Station|Shippingport NPP]], [[ԱՄՆ]], [[1956 թվական]]։]]
Միջուկային ռեակտորը մի սարք է, որում իրականցվում է, էներգիայի անջատումով ուղեկցվող, կառավարվող շղթայական ռեակցիան։ Աշխարհում առաջին, «[[Չիկագոյի պատշար-1]]» ({{lang-en|Chicago Pile-1}}) միջուկային ռեակտորը, գործարկել են 1942 թվականին, [[Էնրիկո Ֆերմի]]ի ղեկավարությամբ, [[Չիկագոյի համալսարան|Չիկագոյի համալասարանի]] աշխատակիցները՝ միջուկային զենքի մշակման [[Մանհեթենյան նախագիծ|Մանհեթենյան նախագծի]] շրջանակում<ref>{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://www.jstor.org/pss/3301034 |автор=[[Ферми, Энрико|E.Fermi]] |заглавие=The Development of the first chain reaction pile |год=1946 |lang=en |издание=Proceedings of the American Philosophy Society |выпуск=90}}</ref>։
4 տարի անց [[Իգոր Կուրչատով|Իգոր Վասիլևիչ Կուրչատովի]] ղեկավարությամբ [[ԽՍՀՄ Գիտությունների ակադեմիայի Սիբիրի բաժանմունք|ԽՍՀՄ ԳԻտությունների Ակադեմիայի]] [[№ 2 լաբորատորիա]]ն նույն նպատակներով թողարկեց Եվրոպայում առաջին [[Ֆ1 ռեակտոր]]ը<ref>{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://www.nkj.ru/archive/articles/11381/ |автор=Ларин Иван Иванович |заглавие=Реактор Ф-1 был и остаётся первым |год=2007 |место={{М}} |издание=[[Наука и жизнь]] |выпуск=8}}</ref>։
[[ԱՄ—1]] էներգետիկ ռեակտորով [[Օբնինսկի ԱԷԿ|աշխարհում առաջին ատոմային էլեկտրակայանը Օբնինսկում]] գործարկվել է 1954 թվականին<ref>{{Cite web |title=Музей атомной энергетики |url=http://museum.rosenergoatom.ru/rus/chronicle/1953-1991/index.wbp?year=ed885da4-51e9-4e5a-9859-0c9eb0ff6168 |url-status=404 |archiveurl=https://web.archive.org/web/20071202182220/http://museum.rosenergoatom.ru/rus/chronicle/1953-1991/index.wbp?year=ed885da4-51e9-4e5a-9859-0c9eb0ff6168 |archivedate=2007 թ․ դեկտեմբերի 2 |accessdate=2010 թ․ մայիսի 31 |publisher=[[Росэнергоатом|ОАО «Концерн Росэнергоатом»]]}}</ref>։
Միջուկային ռեակտորները իրենց կոնստրուկցիայով և կիրառության բնագավառներով խիստ տարբեր են։ Ռեակտորները կիրառման բնույթով կարելի է բաժանել հետևյալ տիպերի՝
* հետազոտական (փորձարարական) ռեակտորներ, որնց կիրառման դիապազոնը խիստ լայն է՝ օրինակ այնպիսի ռեակտորներ, որոնցում [[ակտիվ զոնա]]յում ծնվող [[նեյտրոններ]]ի և [[Գամմա ճառագայթներ|գամմա–քվանտներ]] հոսքը օգտագործվում է [[միջուկային ֆիզիկա]]յում ֆիզիկական փորձերի, [[պինդ մարմնի ֆիզիկա]]յի, [[ճառագայթային քիմիա]]յի, [[Կենսաբանություն|կենսաբանության]] հերությանտազոտության նպատակով, իզտոպերի արտադրության համար,
* իզոտոպային (զենքի, արդյունաբերական) ռեակտորները, որոնք օգտագործվում են միջուկային զենքի արտադրության մեջ իզոտոպերի մշակման համար, օրինակ [[Պլուտոնիում-239|<sup>239</sup>Pu]]–ը, նրանց թվին են պատկանում նաև [[ռեակտոր-բազմապատկիչ]]ները,
* Միջուկային էներգետիկ ռեակտորները նախատեսված են [[էներգետիկա]]յում օգտագործվող [[Էլեկտրական էներգիայի հաղորդում|էլեկտրական]] և ջերմային էներգիայի ստացման համար, ինչպես նաև [[Ջրի աղազրկում|ջրի աղազրկման]] համար,
* տրանսպորտային ռեակտորները նավերի և [[ատոմային սուզանավ]]երի ուժային սարքերի համար{{sfn|Камерон|1987|с=172}}{{sfn|Климов|1985|с=309—338}}։
[[Պատկեր:DampierreNuclearPowerPlant-2.JPG|thumb|300px|Ֆրանսիայում [[ԱԷԿ]]՝ 4 [[էներգոբլոկ]]ներով, [[:en:Dampierre Nuclear Power Plant|Dampierre NPP]]։]]
Այսպիսի բաժանումը հանդիսանում է շատ պայմանական, քանի որ ռեակտորների կիրառումը հաճախ չի սահմանափակվում միայն մեկ գործառույթով։ Ամենից տարատեսակ և նեղմասնագիտական են հանդիսանում հետազոտական ռեակտորները, որը պայմանավորվախ է նրանցով լուծվող խնդիրների լայն սպեկտրով{{sfn|Климов|1985|с=333—337}}։ Էներգետիկ ռեակտորները բացի իրենց հիմնական գործառույթներից կարող են կատարել և այլ գործառույթներ, օրինակ Օբնինսկի առաջին ԱԷԿ–ի էներգետիկ ռեակտորը հիմնականում նախատեսված էր փորձարկումների համար, իսկ [[արագ նեյտրոններով ռեակտոր]]ները կարող են միաժամանակ լինել և էներգետիկ և իզոտոպներ մատակարարող, որոնք հետագայում օգտագործվում են որպես վառելիք կամ զենքի հումք։ Զենքի համար նախատեսված ռեակտորները բացի իրենց հիմնական խնդրից հաճախ իրենց բանվորական ավանները մատակարարում են վառելիքով ու էլեկտրաէներգիայով<ref>{{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://www.rg.ru/2010/04/15/plutonii-site.html |автор=Александр Емельяненков |заглавие=День Сурка по-красноярски |год=2010 |издание=[[Российская газета]] |выпуск=81}}</ref>։
Միջուկային էներգետիկայի պատմությունը ընդգրկում է ավելի քան կեսդարյա ժամանակաշրջան, և այդ ընթացքում այն արդեն դարձել է էներգետիկայի ավանդական ճյուղերից, իսկ ներկայումս ԱԷԿ–ում էլեկտրաէներգիայի արտադրության համար շատ երկրներում հասնում է բավականին մեճ չափերի։ [[Ատոմային էներգետիկան ըստ երկրների|Այժմ աշխարհում]] հաշվարկված է 433 ռեակտորներ ընդհանուր 366,590 ԳՎտ հզորությամբ և 65–ը՝ կառուցման փուլում<ref>{{Cite web |title=Latest news related to PRIS and the status of Nuclear Power Plants |url=http://www.iaea.or.at/programmes/a2/ |archiveurl=https://www.webcitation.org/618uDfajG?url=http://www.iaea.or.at/programmes/a2/ |archivedate=2011 թ․ օգոստոսի 23 |accessdate=2011 թ․ մայիսի 25 |work=Power Reactor Information System |publisher=[[IAEA]] |lang=en}}</ref>։ ԱԷԿ–ի հաստատված հզորության համաշխարհային լիդեր են հանդիսանում ԱՄՆ–ն (մոտ 100 միլիոն կՎտ) և Ֆրանսիան (համարյա 63 կՎտ), ԱԷԿ–ում էլեկտրաէներգիայի արտադրության մասով առաջին գծում է Ֆրանսիան, իսկ ԱՄՆ–ը միայն 18–րդ հորիզոնականում է։ Արտադրության բաժնի և հզորության մեծության հնգյակ երկրներն են<ref>{{Cite web |date=2010 թ․ դեկտեմբերի 1 |title=World Nuclear Power Reactors & Uranium Requirements |url=http://www.world-nuclear.org/info/reactors.html |archiveurl=https://www.webcitation.org/651qIXANf?url=http://www.world-nuclear.org/info/reactors.html |archivedate=2012 թ․ հունվարի 28 |accessdate=2010 թ․ դեկտեմբերի 10 |publisher=[[:en:World Nuclear Association|World Nuclear Association]] |lang=en}}</ref>՝

{| 
|-
!Երկրներ||Հաստատված հզորություն, մլն [[Վատտ|կՎտ]]||Երկրներ||Էլեկտրաէներգիայի արտադրությունը ԱԿ-ի համար,%
|-
|{{Դրոշ|ԱՄՆ}} [[ԱՄՆ-ի ատոմային էներգետիկա|ԱՄՆ]]|| align="center" | 101,2 ||{{Դրոշ|Ֆրանսիա}} [[Ֆրանսիայի ատոմային էներգետիկա|Ֆրանսիա]]|| align="center" | 74,1
|-
|{{Դրոշ|Ֆրանսիա}} [[Ֆրանսիայի ատոմային էներգետիկա|Ֆրանսիա]]|| align="center" | 63,1 ||{{Դրոշ|Սլովակիա}} [[Սլովակիայի ատոմային էներգետիկա|Սլովակիա]]|| align="center" | 51,8
|-
|{{Դրոշ|Ճապոնիա}} [[Ճապոնիայի ատոմային էներգետիկա|Ճապոնիա]]|| align="center" | 44,1 ||{{Դրոշ|Բելգիա}} [[Բելգիայի ատոմային էներգետիկա|Բելգիա]]|| align="center" | 51,2
|-
|{{Դրոշ|Ռուսաստան}} [[Ռուսաստանի ատոմային էներգետիկա|Ռուսաստան]]|| align="center" | 22,7 ||{{Դրոշ|Ուկրաինա}} [[Ուկրաինայի ատոմային էներգետիկա|Ուկրաինա]]|| align="center" | 48,1
|-
|{{Դրոշ|Հարավային Կորեա}} [[Հարավային Կորեայի ատոմային էներգետիկա|Հարավային Կորեա]]|| align="center" | 20,5 ||{{Դրոշ|Հունգարիա}} [[Հունգարիայի ատոմային էներգետիկա|Հունգարիա]]|| align="center" | 42,1
|}

=== Միջուկային զենք ===
[[Պատկեր:Nagasakibomb.jpg|thumb|250px|Նագասակիի ողբերգությունը, [[1945 թվական]]։]]
Միջուկային զենքը [[Զանգվածային ոչնչացման զենք]] է, հիմնված ծանր միջուկների տրոհումից շղթայական ռեակցիայի ժամանակ անջատված միջուկային էներգիայի օգտագործման վրա։ Սա մարդու կողմից ստեղծված զենքի հզոր տեսակ է, որը պայթյունի ուժով զիջում է միայն [[ջերմամիջուկային զենք]]ին, և օժտված է բազմաթիվ [[Միջուկային պայթյունի խոցելիության գործոններ|խոցելիության գործոններով]]։
Միջուկային զենքի շահագործմամբ ակտիվորեն զբաղվում էր Երրորդ Ռեյխը, սակայն չնայած լուրջ հաջողություններին, նրան չհաջողվեց ավարտել աշխատանքները այդ ուղղությամբ։ [[Թրինիթի]] միջուկային զենքի առաջին փորձարկումները իրականացվել է 1945 թվականին ԱՄՆ—Ի [[Նյու Մեքսիկո|Նյու–Մեքսիկո]] նահանգում<ref>{{Cite web |title=The Trinity Test |url=http://www.cfo.doe.gov/me70/manhattan/trinity.htm |url-status=404 |archiveurl=https://web.archive.org/web/20060929115925/http://www.cfo.doe.gov/me70/manhattan/trinity.htm |archivedate=2006 թ․ սեպտեմբերի 29 |accessdate=2010 թ․ մայիսի 31 |work=The Manhattan Project (An Interactive History) |publisher=[[Министерство энергетики США|US Department of Energy]] |lang=en}}</ref>։ Այդ նույն թվին [[Հիրոսիմայի և Նագասակիի ատոմային ռմբակոծումներ|այն առաջին անգամ կիրառվել է պատմության մեջ]], օգոստոսի 6–ին ճապոնական [[Հիրոսիմա|Հերոսիմա]] և 9–ին [[Նագասակի]] քաղաքների վրա [[ԱՄՆ-ի զինված ուժեր|ամերիկական զինված ուժերի]] կողմից նետվեցին [[Փոքրիկ (բոմբ)|Փոքրիկ]] և [[Հաստլիկ (բոմբ)|Հաստլիկ]] բոմբերը, որը անմիջապես բերեց [[Ճապոնիայի կապիտուլացիայի պայմանագիր|Ճապոնիայի կապիտուլյացիային]]։
Չնայած նրան, որ միջուկային զենքը կիրառվել է միայն մեկ անգամ, նրա գոյությունը, որը սովորաբար տեր–երկրի կողմից իրականցվող [[Միջուկային զենքի փորձարկումների արգելման պայմանագիր (1963)|միջուկային փորձարկումներով]] հաստատվում է, ունի ահավոր մեծ քաղաքական և ռազմական նշանակություն։ Միջուկային զենքի տեր–երկրները ոչ պաշտոնական միջուկային ակումբի անդամ են, իսկ այս զենքի առաջնորդ երկրներն են Ռուսաստանի դաշնությունը և ԱՄՆ–ն, որոնք [[սառը պատերազմ]]ի ժամանակաշրջանից կողմնակից են [[միջուկային պարիտետ]]ին, ընդ որում քաղաքական ուժերը ուղղելով [[Միջուկային զենքի չտարածման պայմանագիր|միջուկային զենքի չտարածմանը]]։ Երկրների հնգյակը, որոնք միջուկային մարտական գլխիկների առավելագույն քանակ ունեն<ref>{{Cite web |title=Status of World Nuclear Forces |url=http://www.fas.org/programs/ssp/nukes/nuclearweapons/nukestatus.html |archiveurl=https://www.webcitation.org/651qJO10c?url=http://www.fas.org/programs/ssp/nukes/nuclearweapons/nukestatus.html |archivedate=2012 թ․ հունվարի 28 |accessdate=2010 թ․ մայիսի 31 |publisher=[[:en:Federation of American Scientists|Federation of American Scientists]] |lang=en}}</ref>՝
{| 
|-
!Երկրներ
|-
|{{Դրոշ|Ռուսաստան}} [[Ռուսաստանի դաշնության ստրատեգիական միջուկային ուժեր|Ռուսաստան]]
|-
|{{Դրոշ|ԱՄՆ}} [[ԱՄՆ-ի միջուկային սպառազինություն|ԱՄՆ]]
|-
|{{Դրոշ|Ֆրանսիա}} [[Ֆրանսիայի միջուկային զենք|Ֆրանսիա]]
|-
|{{Դրոշ|Չինաստան}} [[Չինաստանի միջուկային զենք|Չինաստան]]
|-
|{{Դրոշ|Մեծ Բրիտանիա}} [[Մեծ Բրիտանիայի միջուկային զենք|Մեծ Բրիտանիա]]
|}
Հետաքրքրիր է, որ [[միջուկային պայթյուն]]ները բազմակի անգամ օգտագործվել են [[Միջուկային պայթյուններ ԽՍՀՄ–ում խաղաղ նպատակներով|խաղաղ նպատակներով]], հիմնականում [[բնական գազ]]ի և [[նավթ]]ի հանքավայրերի առավել արտադրականացման, կամ հակառակը կատարելագործման համար, որի նպատակով մշակվել են հատուկ միջուկային արկեր<ref>{{Cite web |title=Промышленное использование энергии ядерного взрыва |url=http://www.vniitf.ru/industrial.phtml |url-status=404 |archiveurl=https://web.archive.org/web/20070519145837/http://www.vniitf.ru/industrial.phtml |archivedate=2007 թ․ մայիսի 19 |accessdate=2010 թ․ մայիսի 31 |work=Мирные взрывы |publisher=[[РФЯЦ-ВНИИТФ]]}}</ref>։

== Ծանոթագրություններ ==
{{ծանցանկ|3}}

== Գրականություն ==
* {{БСЭ3|заглавие=Деление атомного ядра}}
* {{Ռուսերեն գիրք |ref=Камерон |автор=Камерон И. |заглавие=Ядерные реакторы |год=1987 |издательство=Энергоатомиздат |страниц=320}}
* {{Ռուսերեն գիրք |ref=Климов |автор=Климов А.Н. |заглавие=Ядерная физика и ядерные реакторы |год=1985 |издательство=Энергоатомиздат |страниц=352}}
* {{Ռուսերեն գիրք |ref=Мухин, т.1 ч.I |автор=К. Н. Мухин |заглавие=Экспериментальная ядерная физика |год=1993 |издание=5-е изд |издательство=Энергоатомиздат |том=1. Физика атомного ядра. Ч. I. Свойства нуклонов, ядер и радиоактивных излучений |страниц=376 |isbn=5-283-04080-1}}
* {{Ռուսերեն գիրք |ref=Мухин, т.1 ч.II |автор=К. Н. Мухин |заглавие=Экспериментальная ядерная физика |год=1993 |издание=5-е изд |издательство=Энергоатомиздат |том=1. Физика атомного ядра. Ч. II. Ядерные взаимодействия |страниц=320 |isbn=5-283-04081-X}}
* {{Ռուսերեն գիրք |ref=Wagemans |автор=Cyriel Wagemans |заглавие=The Nuclear Fission Process |год=1991 |издание=1-е изд |издательство=CRC Press |allpages=608 |isbn=978-0849354342}}
* {{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRev.56.426 |ref=Bohr, Wheeler |автор=Niels Bohr, John Archibald Wheeler |заглавие=The Mechanism of Nuclear Fission |год=1939 |издание=[[Physical Review]] |номер=5 |pages=426—450 |volume=56}}
* {{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://link.aps.org/doi/10.1103/RevModPhys.52.725 |ref=Bjørnholm, Lynn |автор=S. Bjørnholm, J. E. Lynn |заглавие=The double-humped fission barrier |год=1980 |издание=[[Reviews of Modern Physics]] |номер=4 |pages=725−931 |volume=52}}
* {{Ռուսերեն հոդված |ссылка=https://dx.doi.org/10.1006/ndsh.2002.0018 |ref=Singh et al. |автор=Balraj Singh, Roy Zywina and Richard B. Firestone |заглавие=Table of Superdeformed Nuclear Bands and Fission Isomers: Third Edition (October 2002) |год=2002 |издание=[[Nuclear Data Sheets]] |номер=2 |pages=241—592 |volume=97}} ([http://www.physics.mcmaster.ca/~balraj/sdbook/ свободный препринт] {{Webarchive|url=https://web.archive.org/web/20160304064112/http://www.physics.mcmaster.ca/~balraj/sdbook/ |date=2016-03-04 }})
* {{Ռուսերեն հոդված |ссылка=http://www.fas.org/sgp/othergov/doe/lanl/pubs/00818012.pdf |автор=André Michaudon |заглавие=From Alchemy to Atoms. The making of plutonium |год=2000 |язык=en |издание=Los Alamos Science |номер=26 |страницы=62—73}}
{{refend}}
{{Արտաքին հղումներ}}
{{Շաբաթվա հոդված նախագծի մասնակից|2018|[[Կաղապար:Շաբաթվա հոդված/Շաբաթ 34, 2018 թ.|34-րդ]]}}

[[Կատեգորիա:1938 գիտությունում]]
[[Կատեգորիա:Միջուկային ռեակցիաներ]]
[[Կատեգորիա:Միջուկային քիմիա]]
[[Կատեգորիա:Միջուկային ֆիզիկա]]
[[Կատեգորիա:Ռադիոակտիվություն]]